ZAK AD BADAÑ MATERIA ÓW I STRUKTUR PÓ PRZEWODNIKOWYCH

Transkrypt

1 ZAK AD BADAÑ MATERIA ÓW I STRUKTUR PÓ PRZEWODNIKOWYCH Kierownik: doc. dr hab. in. Andrzej CZERWIÑSKI aczerwin@ite.waw.pl, tel. (0-prefiks-) Zespó³: prof. dr hab. Janina Marciak-Koz³owska dr in. Jacek Ratajczak, rataj@ite.waw.pl mgr in. Adam aszcz, laszcz@ite.waw.pl mgr in. Mariusz P³uska, mpluska@ite.waw.pl mgr in. Marek Wzorek, mwzorek@ite.waw.pl 1. Wstêp W 006 r. w Zak³adzie Badañ Materia³ów i Struktur Pó³przewodnikowych realizowano nastêpuj¹ce projekty naukowe: Badania zmian strukturalnych w materia³ach i strukturach pó³przewodnikowych dla nanotechnologii elektronicznych. Etap II (projekt statutowy nr ); Centrum Doskona³oœci Physics and Technology of Photonic Nanostructures CEPHONA ( Fizyka i technologia nanostruktur fotonicznych ) projekt realizowany razem z trzema innymi zak³adami ITE w ramach 5. Programu Ramowego Unii Europejskiej, G5MA-CT ; Metallic Source/Drain for Advanced MOS Technology METAMOS ( Metaliczne Ÿród³o/dren dla zaawansowanej technologii MOS ) projekt realizowany w ramach 6. Programu Ramowego Unii Europejskiej, IST-CT Wa nym osi¹gniêciem Zak³adu w 006 r. by³o doprowadzenie do wydania specjalnych numerów Journal of Microscopy (Blackwell, Oxford, impact factor,1), vol. 3 nr 3 i vol. 4 nr 1, w których opublikowano 68 artyku³ów z XII International Conference on Electron Microscopy of Solids (EM 005) w Kazimierzu Dolnym. Redaktorami odpowiedzialnymi (Guest Editors) za te numery byli prof. Jerzy K¹tcki, który by³ te przewodnicz¹cym komitetu organizacyjnego konferencji, oraz doc. Andrzej Czerwiñski.. Metoda wyznaczania indukcji pola magnetycznego obecnego w komorze skaningowego mikroskopu elektronowego oraz separacji miejsc zak³óceñ Najczêstsz¹ przyczyn¹ deformacji obrazów w skaningowym mikroskopie elektronowym (SEM) s¹ zak³ócenia elektromagnetyczne. Dostêpne systemy

2 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... sprzêtowej eliminacji zak³óceñ s¹ skomplikowane i kosztowne. Izolacja i eliminacja zak³óceñ dla elementów zestawu mikroskopowego najbardziej podatnych na zak³ócenia by³aby prostsza i tañsza. Opracowano metodê pomiaru indukcji pola magnetycznego wewn¹trz komory SEM, zak³ócaj¹cego tam bieg wi¹zki elektronowej, dziêki odseparowaniu wp³ywu pola magnetycznego na obwody elektryczne systemu oraz na kolumnê dzia³a elektronowego. Typowe metody pomiaru pola magnetycznego sta³ego i zmiennego poprzez detektory hallotronowe, transduktorowe, AMR (Anisotropic Magnetoresistance anizotropowy magnetoopór) i inne s¹ trudne do zastosowania w mikroskopii elektronowej ze wzglêdu na koniecznoœæ umieszczenia dodatkowego detektora wewn¹trz komory mikroskopu. Natomiast cewki jako detektory nie umo liwiaj¹ pomiaru pola sta³ego i maj¹ du e rozmiary w przypadku pomiaru ma³ych pól. Pomiar pola wewn¹trz komory mikroskopu z wykorzystaniem zmian astygmatycznych wi¹zki elektronowej jest bardzo trudny i nie pozwala na pomiar pola zmiennego. Nowa metoda umo liwia wyznaczenie wzajemnie prostopad³ych sk³adowych indukcji pola w jego komorze, co okreœla zarówno wartoœæ, jak i wektor (kierunek dzia³ania) wypadkowego pola zak³ócaj¹cego, u³atwiaj¹c skuteczn¹ kompensacjê zak³óceñ. Ustalono, e na odcinku miêdzy cewkami skanuj¹cymi a ogniskiem, w którym skupiona jest wi¹zka, jej odchylenie powoduje przesuniêcie punktu ogniska w p³aszczyÿnie prostopad³ej do osi dzia³a elektronowego, mierzalnego na obrazach mikroskopowych w postaci przemieszczeñ obserwowanych obiektów lub deformacji ich kszta³tów. Wielkoœæ przesuniêcia zale y od indukcji pola magnetycznego B, odleg³oœci, jak¹ przebywaj¹ elektrony w tym polu, oraz energii E elektronów. Kierunek przesuniêcia jest zgodny z kierunkiem dzia³ania si³y Lorentza, czyli prostopad³y do kierunku wektora indukcji B (rys. 1). Im ni sza jest energia elektronów, tym d³u szy Wi¹zka elektronowa w d Koñcowa przys³ona kolumny mikroskopu Wektor indukcji B pola magnetycznego Preparat d Rys. 1. Schematyczny bieg wi¹zki elektronowej odchylanej przez pole magnetyczne B na odcinku dystansu roboczego w d.

3 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... 3 jest czas ich przebywania w polu magnetycznym. Stosowanie niskich energii elektronów wi¹zki, do czego zmierzaj¹ obecnie konstruktorzy SEM, zwiêksza zatem wp³yw pola magnetycznego na deformacje obrazów. W metodzie tej dla wybranej sta³ej energii elektronów E oraz co najmniej trzech ró nych wartoœci dystansu roboczego w d miêdzy koñcow¹ przys³on¹ dzia³a elektronowego a ogniskiem wi¹zki, w którym znajduje siê preparat, dokonuje siê pomiaru odchyleñ d wi¹zki elektronowej, powsta³ych w dwóch wzajemnie prostopad³ych kierunkach x oraz y. Nastêpnie z zale noœci d x = a x w d + b x w d + c x oraz d y = a y w d + b y w d + c y wyznacza siê wspó³czynniki a, b, c. Parametry a, b i c maj¹ bezpoœrednie znaczenie fizyczne: b okreœla pocz¹tkow¹ prêdkoœæ w kierunku prostopad³ym do kierunku osi dzia³a elektronowego dla elektronu wpadaj¹cego do komory mikroskopu, natomiast c okreœla przesuniêcie wi¹zki elektronowej w tym punkcie. Wartoœci tych parametrów s¹ efektem odchylania wi¹zki przez pole powy ej punktu koñcowej przys³ony. Parametr a reprezentuje bezpoœredni wp³yw pola magnetycznego w komorze mikroskopu na bieg elektronów pod wp³ywem si³y Lorentza. Prêdkoœæ elektronów wi¹zki v E/ m e, a czas przelotu elektronów na odcinku dystansu roboczego t = w d /v, gdzie v jest prêdkoœci¹ elektronów w kierunku osi dzia³a elektronowego. St¹d dwie prostopad³e sk³adowe B x i B y indukcji magnetycznej B oddzia³uj¹cej na wi¹zkê elektronow¹ B a Em e y x e 8 / oraz Bx ay 8 Eme / e, gdzie m e jest relatywistyczn¹ mas¹ pojedynczego elektronu, e jest ³adunkiem elektronu. Prêdkoœæ elektronów wi¹zki jest porów- nywalna z prêdkoœci¹ œwiat³a i nale y uwzglêdniæ efekt relatywistycznego zwiêk- szenia masy elektronów. Po wyznaczeniu sk³adowych B x i B y indukcji magnetycznej, ostatecznie z zale noœci B Bx By okreœla siê wielkoœæ indukcji magnetycznej. Opracowana metoda pozwala na wyznaczenie wartoœci indukcji B pola magnetycznego dla typowych przypadków pól obecnych w komorze skaningowego mikroskopu elektronowego sta³ego pola magnetycznego, które mo na w³¹czyæ i wy³¹czyæ, albo pola magnetycznego periodycznie zmiennego. Dziêki separacji wspó³czynników a, b i c metoda pozwala na oddzielenie bezpoœredniego wp³ywu pola magnetycznego na bieg wi¹zki elektronowej w komorze mikroskopu od wp³ywu pola magnetycznego na bieg wi¹zki w innych elementach mikroskopu, jak równie od wp³ywu innych zak³óceñ obrazu, jak np. zak³ócenia elektromagnetyczne przenikaj¹ce do obwodów mikroskopu i zak³ócenia mechaniczne. Przeprowadzono pomiary dla trzech energii w celu sprawdzenia poprawnoœci metody poprzez porównanie zgodnoœci wyników. Jako Ÿród³o pola magnetycznego wykorzystano cewkê indukcyjn¹ umieszczon¹ w odleg³oœci 3,5 cm od osi wi¹zki elektronowej, wytwarzaj¹c¹ jednorodne pole magnetyczne na odcinku d³ugoœci 80 mm, prostopad³ym do kierunku pola. Jako preparat testowy u yto struktury krzemowej zawieraj¹cej wytrawione prostopad³e linie. Wyliczony modu³ wektora indukcji B dla pomiarów przy energii E = kev, 5 kev oraz 10 kev wynosi³ odpo-

4 4 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... wiednio 19,89 nt, 0,01 nt i 0,95 nt, podczas gdy dla ró nych energii wi¹zki otrzymano zdecydowanie ró ne parametry b i c. Zgodnoœæ wyliczonych wartoœci indukcji z tak¹ dok³adnoœci¹ (0,5 %) potwierdza prawid³owoœæ metody. Mo na w ten sposób wyznaczyæ odpornoœæ obudowy mikroskopu na zak³ócenia. Cewka wzorcowa w odleg³oœci osi wi¹zki elektronowej wytwarza³a w powietrzu pole magnetyczne 4,9 mt, natomiast wartoœæ indukcji zmierzonej opisan¹ metod¹ w komorze mikroskopu wynosi³a oko³o 0 nt, czyli obudowa mikroskopu w badanym kierunku t³umi zewnêtrzne pole magnetyczne ok. -krotnie. 3. Metoda pomiaru rezystancji warstw pó³przewodnikowych przy u yciu techniki pr¹du indukowanego wi¹zk¹ elektronow¹ w skaningowym mikroskopie elektronowym Pary elektron-dziura (e-h) generowane przez wi¹zkê elektronow¹ w próbce badanej przy u yciu SEM, które nie zrekombinuj¹ przed dotarciem do obszaru silnego pola elektrycznego, np. obszaru z³¹cza p-n, tworz¹ pr¹d indukowany wi¹zk¹ elektronow¹ (I EBIC ). Wykorzystanie mo liwoœci tej techniki silnie wzrasta, gdy analiza danych EBIC wraz z odpowiadaj¹cymi im po³o eniami wi¹zki elektronowej na próbce prowadzi do iloœciowej metrologii opartej na EBIC (m. in. pomiary czasu ycia noœników, d³ugoœci drogi dyfuzji, gruboœci warstw materia³ów). Pomimo ogólnego zwi¹zku techniki EBIC z przewodnoœci¹ elektryczn¹ badanego materia³u nigdy nie u ywano jej do pomiaru rezystancji warstw lub ich fragmentów w postaci w¹skich pasków (rezystorów). W Zak³adzie stworzono metodê, która z wysok¹ rozdzielczoœci¹ przestrzenn¹ umo liwia pomiar rezystancji lub rezystancji powierzchniowej, przestrzennie jednorodnej lub niejednorodnej, warstw pó³przewodnikowych lub ich fragmentów, które mog¹ byæ zagrzebane pod innymi warstwami. Dotychczas znane metody pomiaru rezystancji i rezystancji powierzchniowej pó³przewodników mo na podzieliæ na metody stykowe, w których s¹ stosowane ró nego rodzaju sondy ostrza (metoda czteropunktowa i metoda Van der Pauwa), oraz metody bezstykowe, wykorzystuj¹ce pr¹dy wielkiej czêstotliwoœci. Rozdzielczoœæ przestrzenna dotychczas stosowanych metod w ich podstawowych wariantach jest stosunkowo niska. Metody stykowe s¹ w wiêkszoœci przypadków niszcz¹ce. Metody bezstykowe, wykorzystuj¹ce pomiar parametrów obwodu indukcyjnego lub pojemnoœciowego, utworzonego z mierzon¹ próbk¹, s¹ ma³o dok³adne dla próbek pó³przewodników wysokorezystywnych. W nowej metoda wykorzystuje siê zakres dostatecznie du ych pr¹dów (I beam ) wi¹zki elektronowej, takich e wielkoœæ powstaj¹cego w materiale pr¹du I EBIC zale y od ca³kowitej rezystancji R EBIC obwodu EBIC. W tym zakresie pr¹du I beam oraz rezystancji R EBIC stosunek I EBIC /I beam maleje, gdy R EBIC wzrasta. Zakres ten jest inny

5 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... 5 ni ma³y pr¹d I beam oraz sta³y stosunek I EBIC /I beam wystêpuj¹ce w typowych iloœciowych zastosowaniach EBIC. Ogólnie, gdy pr¹d I beam wzrasta dla sta³ej energii wi¹zki E beam i sta³ej rezystancji R EBIC, wtedy pr¹d I EBIC wzrasta proporcjonalnie (ze sta³ym stosunkiem I EBIC /I beam ) do pewnej wartoœci I beam. Dla wy szych I beam stosunek I EBIC /I beam maleje, pocz¹tkowo powoli, a nastêpnie szybciej, gdy dla du ych pr¹dów I beam pr¹d I EBIC osi¹ga wartoœæ prawie sta³¹. Nadmiarowe pary e-h anihiluj¹ wskutek wzmo onej rekombinacji Podczas pomiaru rezystancji przy u yciu opisywanej metody pr¹d I EBIC generowany wewn¹trz lub w pobli u badanej warstwy pó³przewodnikowej p³ynie poprzez badan¹ warstwê do kontaktu omowego. Po³o enie wi¹zki elektronowej na badanej warstwie lub jej elemencie jest zmieniane wzglêdem kontaktu omowego i zmienia siê odleg³oœæ punktu generacji par e-h od tego kontaktu. W zale noœci od d³ugoœci przebywanej drogi do kontaktu omowego pr¹d I EBIC przep³ywa przez wiêksz¹ lub mniejsz¹ rezystancjê tej warstwy. Gdy rezystancja pozosta³ych czêœci obwodu EBIC nie zmienia siê w zale noœci od po³o enia wi¹zki elektronowej, wtedy ca³kowite zmiany rezystancji R EBIC wynikaj¹ tylko z tych zmian d³ugoœci drogi noœników pr¹du w badanej warstwie. Jest to typowa sytuacja dla przep³ywu pr¹du I EBIC przez z³¹cze planarne do pod³o a i spodu struktury, na którym jest drugi kontakt omowy. Kiedy zewnêtrzna zmienna rezystancja R C (np. zmienny opornik dekadowy) zostaje umieszczona w obwodzie pomiarowym EBIC (rys. ), wówczas mo e byæ utrzymywana sta³a, niezale na od zmian po³o enia wi¹zki elektronowej wartoœæ a) Ruch wi¹zki elektronowej n I beam p p p n n R C n + n A n + I EBIC b) p + p AlGaAs p-algaas n-algaas + ngaas I beam p n n + I EBIC A R C Rys.. Schematy uk³adu pomiarowego dla metody w przypadku dwóch zastosowañ: a) przyk³adowy pasek rezystancyjny typu p; b) warstwa typu p stanowi¹ca ograniczenie boczne w heterostrukturze laserowej AlGaAs/GaAs typu ridge waveguide ze studni¹ kwantow¹ InGaAs. Kontakt omowy na wierzchu struktury jest oznaczony jako zaciemniony prostok¹t. Drugi kontakt omowy znajduje siê na spodzie struktury.

6 6 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... pr¹du I EBIC. Jest to efektem zmian rezystancji R C kompensuj¹cych przeciwne zmiany rezystancji R EBIC, wynikaj¹ce ze zmian d³ugoœci drogi noœników pr¹du w badanej warstwie. Kryterium sta³ej wartoœci pr¹du I EBIC pozwala wyznaczyæ wartoœci kompensuj¹cych rezystancji R C, przy których ca³kowita rezystancja obwodu R EBIC jest niezmienna (skoro niezmienne jest I EBIC ) dla ró nych po³o eñ wi¹zki. Bezwzglêdne wartoœci zmian R C i zmian rezystancji warstwy wynikaj¹cych ze zmiany po³o enia wi¹zki s¹ wtedy sobie równe. Rezystancja R C blisko kontaktu omowego zmienia siê nierzadko nieliniowo wraz z odleg³oœci¹ D. Przy dalszym wzroœcie odleg³oœci zmiany rezystancji R C o wartoœæ R C staj¹ siê jednak liniowe wraz z odleg³oœci¹ D i wtedy okreœlaj¹ rezystancjê powierzchniow¹ R S ze znanej zale noœci R S = W R C /D. Na rys. przedstawiono uk³ad pomiarowy dla dwóch przyk³adowych przypadków œcie ki (rys. a) oraz warstwy (rys. b) pó³przewodnikowej. Warstwy typu p oraz n mog¹ byæ zamienione. Na rysunkach nie zaznaczono warstw metalizacji i izolacji pokrywaj¹cych strukturê. Metodê zastosowano do pomiaru rezystancji warstwy zagrzebanej, która stanowi ograniczenie boczne w heterostrukturach laserowych typu ridge waveguide, wytworzonych w Zak³adzie Fizyki i Technologii Struktur Niskowymiarowych przy u yciu technologii epitaksji z wi¹zek molekularnych MBE (rys. b). Heterostruktury maj¹ studniê kwantow¹ InGaAs, omowe kontakty metaliczne na wierzchu obszaru mesy p + -GaAs i na spodzie obszaru n + -GaAs oraz tlenek pokrywaj¹cy ograniczenia boczne Al x Ga 1 x As. Ograniczenia boczne po obydwu stronach obszaru mesy dziêki du ej rezystancji minimalizuj¹ przep³yw pr¹du w obszarach poza mes¹, co jest istotne dla prawid³owego dzia³ania lasera. Obszary typu p-algaas s¹ pocienione w obszarach poza mes¹ poprzez mokre trawienie chemiczne albo trawienie jonowe (RIE). Rezystancja R [ ] Trawienie mokre mokre mokre jonowe jonowe R S = 7600 / ,05 0,1 0,15 0, Liczba kwadratów Rys. 3. Wykresy rezystancji w funkcji liczby kwadratów mierzonej warstwy. Nachylenie liniowych czêœci wykresu wykazuj¹ podobne wartoœci R S dla próbek trawionych jonowo i znaczne rozproszenie dla próbek poddanych mokremu trawieniu chemicznemu struktur wykonanych w jednym procesie MBE.

7 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... 7 Wi¹zkê elektronow¹ przesuwano prostopadle do krawêdzi mesy na strukturze laserowej (rys. b). Dla dostatecznie wysokich I beam pr¹d I EBIC wzrasta³ przy przesuwaniu wi¹zki (np. przy skanowaniu struktury) w kierunku kontaktu omowego na mesie. Dla ograniczeñ bocznych, wykonanych przy u yciu trawienia jonowego, zmiany przestrzenne I EBIC po obydwu stronach mesy by³y praktycznie identyczne, a dla wykonanych przy u yciu mokrego trawienia chemicznego wykazywa³y znaczne ró nice po przeciwnych stronach obszaru mesy. Wykresy rezystancji w funkcji liczby kwadratów mierzonej warstwy s¹ widoczne na rys. 3. Nachylenia liniowych czêœci wykresu wykazuj¹ podobne wartoœci R S dla dwóch próbek trawionych jonowo. Dla trzech próbek poddanych mokremu trawieniu chemicznemu struktur wykonanych w jednym procesie MBE wartoœci R S s¹ znacznie bardziej rozproszone. 4. Analiza przemian fazowych zachodz¹cych przy tworzeniu siê krzemków platyny oraz irydu Celem pracy by³o wyjaœnienie zjawisk zachodz¹cych przy tworzeniu siê metalicznych krzemków w strukturach Pt/Si oraz Ir/Si, charakteryzuj¹cych siê nisk¹ barier¹ Schottky ego dla krzemu typu p. W najnowszych zastosowaniach kontakty takie stanowi¹ samodzielne obszary Ÿród³o/dren w tranzystorach MOSFET bez implantowania lub wdyfundowania domieszki. Wygrzewanie struktury Pt/Si w zakresie temperatur o C (rys. 4) prowadzi do ca³kowitej reakcji platyny z krzemem i w rezultacie do tworzenia siê krystalicznego krzemku platyny. Analiza obrazów dyfrakcyjnych wykaza³a, e w badanych strukturach tworzy siê rombowa faza PtSi (rys. 4b). Wygrzewanie powoduje, e gruboœæ warstwy krzemku platyny wzrasta prawie dwukrotnie w stosunku do pocz¹tkowej gruboœci warstwy platyny (15 nm). Po wygrzewaniu w 300 o C w warstwie krzemku widoczne s¹ du e ziarna o nieregularnych kszta³tach, które wype³niaj¹ ca³¹ gruboœæ warstwy (rys. 4a). Wy sza temperatura wygrzewania (400 o C) powoduje zwiêkszenie rozmiarów ziaren krzemku platyny, które w przekroju maj¹ kszta³t zbli ony do prostok¹tów (rys. 4c). Po wygrzewaniu w 500 o C w warstwie krzemku platyny tworz¹ siê du e wyd³u one ziarna z zaokr¹glon¹ doln¹ granic¹ (rys. 4d), tote gruboœæ warstwy na granicy ziaren nieznacznie maleje, natomiast w œrodku ziaren wzrasta o kilka nanometrów. Zmiana kszta³tu ziaren PtSi podczas wygrzewania jest spowodowana zjawiskiem koalescencji. Zanika granica ziaren w wyniku wspinania siê dyslokacji tworz¹cych granicê oraz obrotu jednego z s¹siaduj¹cych ziaren, co prowadzi do ich ³¹czenia siê. Odmiennie przebiega proces tworzenia krzemku irydu w strukturze Ir/Si. Po wygrzewaniu w temperaturze 300 o C i 400 o C tylko czêœæ irydu reaguje z krzemem, tworz¹c kilkunanometrow¹ amorficzn¹ warstwê krzemku irydu miêdzy pozosta³ym irydem a pod³o em krzemowym (rys. 5a i b). Obraz dyfrakcyjny (rys. 5d) ujawnia

8 8 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... Rys. 4. Przekroje struktury Pt/Si wygrzewanej w 300 C (a), gdzie (b) jest obrazem dyfrakcyjnym dla tej próbki, 400 C (c) i 500 C (d). Na rysunkach (a) oraz (c d) poprzez zaznaczenie kszta³tu ziaren PtSi jest przedstawiona zmiana kszta³tu ziaren po wygrzewaniach wywo³ana zjawiskiem koalescencji. obok refleksów pochodz¹cych od pod³o a krzemowego równie polikrystaliczne pierœcienie pochodz¹ce od nieprzereagowanego irydu. Tworzenie siê amorficznego krzemku irydu w pierwszym etapie reakcji jest spowodowane du ¹ energi¹ swobodn¹ mieszania siê sk³adników w trakcie procesu. Amorficzna warstwa roœnie zazwyczaj do maksymalnej gruboœci (ok. kilku nanometrów) i nastêpnie wraz z wyd³u eniem czasu lub wzrostem temperatury wygrzewania zachodzi jej przemiana w warstwê krystaliczn¹. Dopiero wygrzewanie w 500 o C powoduje ca³kowit¹ reakcjê irydu z krzemem i tworzenie siê krystalicznej warstwy krzemku irydu o gruboœci prawie dwukrotnie wiêkszej ni gruboœæ warstwy metalizacji przed wygrzewaniem. Warstwa krystaliczna jest niejednorodna i sk³ada siê z dwóch faz grubszej górnej czêœci oraz poni ej cieñszej fazy ponad pod³o em krzemowym (rys. 5c). Analiza obrazu dyfrakcyjnego struktury wygrzewanej w 500 o C wykaza³a, e faz¹ dominuj¹c¹ w warstwie krzemku irydu jest faza rombowa IrSi (rys. 5e). Obraz dyfrakcyjny ujawni³ równie kilka refleksów pochodz¹cych prawdopodobnie od fazy jednoskoœnej IrSi 1,5. Obecnoœæ fazy o wiêkszej zawartoœci krzemu pomiêdzy faz¹ IrSi a pod³o em krzemowym sugeruje, e dla reakcji w 500 C dominuje dyfuzja atomów krzemu. Wzrost gruboœci warstw krzemkowych w stosunku do pocz¹tkowej gruboœci warstw metalu (15 nm) jest spowodowany zmian¹ struktury krystalicznej. W uk³adzie rombowym, w którym krystalizuj¹ PtSi oraz IrSi, parametry sieci krystalicznej s¹ wiêksze ni w uk³adzie regularnym, jaki maj¹ platyna oraz iryd. Zwiêkszenie para-

9 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... 9 Rys. 5. Przekroje struktury Ir/Si wygrzewanej w: 300 C (a), 400 C (b) i 500 C (c) oraz obrazy dyfrakcyjne struktur wygrzewanych w 300 C (d) i 500 C (e) metrów sieci krystalicznej powoduje wzrost rozmiarów sieci krystalicznej i w konsekwencji widoczny wzrost gruboœci warstw krzemkowych. 5. Analiza typów dyslokacji w krzemie metodami mikroskopii elektronowej W pracy zastosowano metodê pozwalaj¹c¹ okreœliæ typy dyslokacji w celu korelacji wyników fotoluminescencji (PL) i transmisyjnej mikroskopii elektronowej (TEM). Zbadano strukturê defektów w p³ytkach krzemowych poddanych amorfizuj¹cej implantacji krzemu oraz wygrzewaniu i okreœlono wp³yw ciœnienia hydrostatycznego podczas wygrzewania na strukturê defektów w badanym materiale. Badania przeprowadzono na p³ytkach krzemowych otrzymanych metod¹ Czochralskiego typu p, o orientacji (100), implantowanych jonami krzemu (implantacja Si:Si) o energii 160 kev i dawce cm. Badania przy u yciu TEM wykaza³y, e w wyniku implantacji wytworzy³a siê jednolita warstwa amorficzna, rozci¹gaj¹ca siê od powierzchni do g³êbokoœci 360 nm. Próbki wygrzano przez 5 h w Ar w tem-

10 10 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... peraturze 1070 K albo 1400 K, pod ciœnieniem atmosferycznym (AP = 10 5 Pa) lub podwy szonym ciœnieniem hydrostatycznym (HP = 1,5 GPa) w Zak³adzie Badañ Wysokociœnieniowych Pó³przewodników. Struktura defektów zale y od temperatury wygrzewania. Badania TEM wykaza³y, e dyslokacje uformowane podczas wygrzewania w 1070 K zarówno pod atmosferycznym, jak i wysokim ciœnieniem s¹ obecne g³ównie w obszarze cienkiej warstwy (rys. 6a), powsta³ej z tzw. defektów end-of-range (EOR). Po³o ona jest ona na g³êbokoœci 360 nm, co odpowiada interfejsowi kryszta³/obszar-amorficzny w próbce po implantacji. Obok warstwy EOR zaobserwowano równie obecnoœæ dyslokacji rozci¹gaj¹cych siê do powierzchni materia³u od g³êbokoœci mniejszej lub równej g³êbokoœci warstwy EOR. Tego typu dyslokacje o charakterystycznym kszta³cie, znajduj¹ce siê w zrekrystalizowanym krzemie powy ej warstwy EOR, okreœlane s¹ jako dyslokacje hairpin (rys. 6a). Najbardziej widoczn¹ ró nic¹ pomiêdzy próbkami wygrzanymi w 1070 K pod ciœnieniem atmosferycznym lub podwy szonym jest ró nica w gêstoœci wydzieleñ tlenowych obecnych w ca³ej objêtoœci p³ytki poza obszarem bliskim powierzchni (rys. 6b i c). Pêtle dyslokacyjne o rozmiarach umo liwiaj¹cych ich odró nienie od wydzieleñ, wokó³ których wystêpuj¹, zaobserwowano w badanym materiale na wiêkszych g³êbokoœciach (powy ej 5 m) rys. 6d. Rys. 6. Obrazy transmisyjnej mikroskopii elektronowej implantowanego krzemu poddanego wygrzewaniu przez 5 h w 1070 K pod ciœnieniem AP = 10 5 Pa (a, b), pod ciœnieniem HP = 1,5 GPa (c, d). Przekroje poprzeczne (a c), obraz planarny (d) Badania metod¹ fotoluminescencji wykazuj¹, e natê enie linii PL pochodz¹cych od dyslokacji w próbkach wygrzanych w 1070 K jest wyraÿnie wiêksze w przypadku próbki wygrzanej pod wysokim ciœnieniem. Wobec stwierdzonego przy u yciu TEM braku ró nic w strukturze warstwy EOR przyczyny le ¹ w ró nicy w gêstoœciach pozosta³ych defektów, czyli dyslokacji typu hairpin i/lub defektów tlenowych. Stwierdzono, e gêstoœæ dyslokacji hairpin jest mniejsza w próbce wygrzanej pod

11 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur wysokim ciœnieniem, czyli nie s¹ one Ÿród³em du ego natê enia linii PL. Przyczyn¹ mo e byæ natomiast wysoka gêstoœæ wydzieleñ tlenowych w tej próbce oraz zwi¹zane z nimi pêtle dyslokacyjne. Próbki wygrzane w temperaturze 1400 K wykazuj¹ odmienn¹ strukturê defektów. Nie ma warstwy EOR, a dyslokacje rozci¹gaj¹ siê g³êboko wewn¹trz materia³u. W pobli u powierzchni nie stwierdzono wydzieleñ tlenowych. Z porównania obrazów TEM przekrojów poprzecznych próbek wygrzanych pod ciœnieniem atmosferycznym albo wysokim (rys. 7a, b) wynika, e dyslokacje rozci¹gaj¹ siê dalej w g³¹b materia³u w przypadku próbki wygrzanej pod wysokim ciœnieniem. Rys. 7. Obrazy TEM próbek wygrzanych w 1400 K: (a) pod ciœnieniem atmosferycznym AP = 10 5 Pa (a), pod wysokim ciœnieniem HP = 1,5 GPa (b, c). Przekroje poprzeczne(a b), obraz planarny (c). Wyniki fotoluminescencji dla próbki wygrzanej w 1400 K pod wysokim ciœnieniem nie wykaza³y linii pochodz¹cych od dyslokacji. W materiale s¹ jednak obecne dyslokacje o znacznej gêstoœci, widoczne na planarnym obrazie TEM omawianej próbki (rys. 7c). W celu wyjaœnienia rozbie noœci miêdzy wynikami PL a TEM przeprowadzono szczegó³ow¹ analizê dyslokacji w tej próbce. Stwierdzono, e dominuj¹cymi defektami w materiale s¹ doskona³e pryzmatyczne pêtle dyslokacyjne le ¹ce w p³aszczyznach typu {110}. Segmenty tych pêtli le ¹ wzd³u kierunków typu <11>, a wektor Burgersa jest prostopad³y do p³aszczyzny pêtli. Zaobserwowano ponadto b³êdy u³o enia otoczone czêœciowymi dyslokacjami Franka. Stwierdzono równie niewielk¹ iloœæ dyslokacji 60-stopniowych. Opieraj¹c siê na aktualnej wiedzy o luminescencji dyslokacji mo na wyci¹gn¹æ wniosek, e brak dyslokacyjnego sygna³u PL w omawianej próbce jest efektem niskiej gêstoœci dyslokacji œrubowych i 60-stopniowych, jak równie ma³ej gêstoœci przeciêæ miêdzy wystêpuj¹cymi pêtlami dyslokacyjnymi. Nie jest on wynikiem ogólnej, ma³ej gêstoœci dyslokacji, gdy przy u yciu TEM stwierdzono wysok¹ ich gêstoœæ. Uzyskane wyniki pozwoli³y ponadto na przeprowadzenie dyskusji nad wp³ywem ciœnienia hydrostatycznego na ewolucjê defektów w implantowanym krzemie.

12 1 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur Opis zjawisk transportu ciep³a i ³adunku w strukturach molekularnych Oddzia³ywanie promieniowania laserowego z takimi nanoobiektami, jak nanoziarna i nanorurki wêglowe stanowi g³ówne Ÿród³o informacji o budowie i w³asnoœciach struktur molekularnych. W szczególnoœci badanie ich metodami laserowymi przyczyni³o siê do rozwoju struktur MEMS i NEMS (Micro- i Nano-Electro- -Mechanical Systems). Wyj¹tkowe w³asnoœci nanorurek wêglowych, w tym zjawisko transportu balistycznego, stwarzaj¹ nowe mo liwoœci ich zastosowania w tranzystorach polowych CNTFET (Carbon NanoTubes Field Effect Transistors). W przypadku nanorurek wêglowych nale y spodziewaæ siê kwantowych w³asnoœci transportu ³adunku i energii termicznej, gdy œrednia droga swobodna elektronów w nanorurkach e jest rzêdu d³ugoœci fali de Broglie a dla elektronów B. W ci¹gu ostatnich kilku lat zosta³y rozwiniête metody uzyskiwania impulsów laserowych, dla których czas trwania impulsu t jest rzêdu attosekund (1 as = s). Najkrótsze zmierzone czasy relaksacji s¹ rzêdu s. Bior¹c pod uwagê to, e dla impulsów attosekundowych zachodzi t <, zjawiska transportu kwantowego w nanorurkach nale y opisywaæ kwantowym równaniem hiperbolicznym: T T T, (1) t t m x gdzie: T temperatura struktury, m masa noœników ciep³a, czas relaksacji. W trakcie realizacji tematu statutowego zbadano kwantowe zjawiska transportu w nanorurkach. Dla transportu kwantowego spe³niony jest warunek B = e. Wykazano, e dla N noœników [1] równanie opisuj¹ce transport ciep³a ma postaæ: T T N T N 1 3 /, () t t m x a transport ³adunku w nanorurkach opisuje równanie analogiczne do równ. (): N N N N N 1 3 /. (3) t t m x Równanie () jest kwantowym liniowym równaniem hiperbolicznym opisuj¹cym transport energii termicznej ze skoñczon¹ prêdkoœci¹ v. Oznacza to, e równ. () w odró nieniu od standardowego równania dyfuzji przy = 0, czyli: T N T 1 / 3 (4) t m x jest zgodne ze szczególn¹ teori¹ wzglêdnoœci, gdy równanie dyfuzji otrzymuje siê z równ. () przyjmuj¹c, e v, czyli v > c. Równanie (3) jest nieliniowym kwantowym równaniem hiperbolicznym. Nieliniowa struktura równ. (3) prowadzi do

13 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur nowych zjawisk, których mo na oczekiwaæ w nanorurkach wêglowych, tj. do generacji nieliniowych fal ³adunku. Wykorzystuj¹c przedstawione rozwa ania teoretyczne obliczono czasy relaksacji dla walencyjnych elektronów w metalach o liczbie atomowej Z od 6 do 31 (rys. 8), Czas relaksacji [ps] Fe Co Ni 4 Cu Liczba atomowa Z Rys. 8. Obliczone czasy relaksacji dla walencyjnych elektronów w metalach o liczbie atomowej Z od 6 do 31 dla nanoziaren o takim rozk³adzie promieni, e <R> =5nm uwzglêdniaj¹c to, e rozmiar metalicznych nanoziaren jest opisany rozk³adem statystycznym. Zastosowany w obliczeniach rodzaj tego rozk³adu statystycznego oparto o analizê zdjêæ wykonanych na skaningowym mikroskopie elektronowym. Zn Ga 7. Podsumowanie W trakcie realizacji zadania statutowego zbadano transport energii termicznej i ³adunku w nanorurkach oraz nanoziarnach. Wykazano, e w nanorurkach oœwietlonych impulsami attosekundowymi równanie transportu energii termicznej jest liniowym kwantowym równaniem hiperbolicznym, a równanie transportu ³adunku jest nieliniowym równaniem hiperbolicznym. Ze wzglêdu na nieliniowy charakter równ. (3) nale y spodziewaæ siê mo liwoœci generacji nieliniowych fal gêstoœci ³adunku w nanorurkach wêglowych. Za pomoc¹ liniowego równania hiperbolicznego opisano proces relaksacji termicznej w nanoziarnach. Zaproponowano nowe podejœcie do obliczania czasów relaksacji, uwzglêdniaj¹ce rozk³ad statystyczny rozmiarów ziaren. Wyznaczono dla tego przypadku czasy relaksacji termicznej elektronów dla elektronów walencyjnych w nanoziarnach metalicznych. Publikacje 006 [P1] CIOSEK J., RATAJCZAK J.: Influence of Temperature-Pressure Treatment on the Heavily Hydrogenated Silicon Surface. Appl. Surface Sci. 006 vol. 5 s [P] CZERWIÑSKI A., P USKA M., RATAJCZAK J., K TCKI J.: In-situ EBIC Measurements of Local- -Thickness in Semiconductor Devices. J. of Microscopy 006 vol. 4 s

14 14 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur... [P3] CZERWIÑSKI A., P USKA M., RATAJCZAK J., SZERLING A., K TCKI J.: Resistance and Sheet Resistance Measurements Using Electron Beam Induced Current. Appl. Phys. Lett. 006 vol. 89 nr 4 s [P4] CZERWIÑSKI A., P USKA M., RATAJCZAK J., SZERLING A., K TCKI J.: Layer or Strip Resistance Measurement by EBIC. Mater. Trans. (przyjête do druku). [P5] KOZ OWSKI M., MARCIAK-KOZ OWSKA J.: Thermal Processes Using Attosecond Laser Pulses. [w] Springer Series in Optical Sciences 006 vol. 11 s. 1 3, Springer, New York, 006. [P6] KOZ OWSKI M., MARCIAK-KOZ OWSKA J.: On the Possible Thermal Tachyons Generated by Attosecond Laser Pulses. Lasers in Eng. 006 vol. 16 s [P7] KOZ OWSKI M., MARCIAK-KOZ OWSKA J., CZERWIÑSKI A., WZOREK M., P USKA M.: Thermal Relaxation Times for Nanoparticles Heated by Ultra Short Laser Pulses. Lasers in Eng. (przyjête do druku). [P8] ASZCZ A., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., K TCKI J., BREIL N., DUBOIS E., LARRIEU G.: TEM Study of Iridium Silicide Contact Layers for Low Schottky Barrier MOSFETs. Arch. of Metallurgy a. Mater. (przyjête do druku). [P9] ASZCZ A., K TCKI J., RATAJCZAK J., CZERWIÑSKI A., BREIL N., DUBOIS E., LARRIEU G.: TEM Study of PtSi Contact Layers for Low Schottky Barrier MOSFETs. Nucl. Instr. & Meth. in Phys. Res. B 006 vol. 53 s [P10] ASZCZ A., K TCKI J., RATAJCZAK J., TANG X., DUBOIS E.: TEM Characterisation of Erbium Silicide Formation Process Using Pt/Er Stack on the Silicon-on-Insulator Substrate. J. of Microscopy 006 vol. 4 s [P11] MARCIAK-KOZ OWSKA J., KOZ OWSKI M.: Interaction of Ultrashort Laser Pulses with Carbon Nanotubes. Lasers in Eng. 006 vol. 16 s [P1] MARCIAK-KOZ OWSKA J., KOZ OWSKI M.: On the Heisenberg Uncertainty Principle for Heat Phenomena Induced by Continuous High Energy Laser Pulses. Lasers in Eng. 006 vol. 16 s [P13] MARCIAK-KOZ OWSKA J., KOZ OWSKI M., PELC M.: Klein-Gordon Thermal Equation with Casimir Potential for Ultra-Short Laser Pulses. Lasers in Eng. 006 vol. 16 s [P14] MARCIAK-KOZ OWSKA J., KOZ OWSKI M., PELC M.: Klein-Gordon Thermal Equation for Microtubules Excited by Ultra-Short Laser Pulses. Lasers in Eng. 006 vol. 16 s [P15] MARONA L., WIŒNIEWSKI P., LESZCZYÑSKI M., PRYSTAWKO P., GRZEGORY I., SUSKI T., POROWSKI S., CZARNECKI R., CZERWIÑSKI A., P USKA M., Ratajczak J., PERLIN P.: Comprehensive Study of Reliability of InGaN Based Laser Diodes.Konf. Photonic West 007, Symp. Laser 007, Novel In-Plane Semiconductor Lasers VI, San Jose, California, USA, Proc. of SPIE t (przyjête do druku). [P16] MROZIEWICZ B., KOWALCZYK E., DOBRZAÑSKI L., RATAJCZAK J., LEWANDOWSKI S. J.: External Cavity Diode Lasers with E-beam Written Silicon Diffraction Gratings. Optic. a. Quantum Electron. (zg³. do druku). [P17] PELC M., KOZ OWSKI M., MARCIAK-KOZ OWSKA J.: High Order Wave Equation for Thermal Transport Induced by Ultra Short Laser Pulses. Lasers in Eng. 006 vol. 16 s [P18] PELC M., KOZ OWSKI M., MARCIAK-KOZ OWSKA J.: Propagation of Thermal Disturbances in Minkowski Spacetime Generated by Continous Laser Pulses. Lasers in Eng. (zg³. do druku). [P19] P USKA M., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., K TCKI J., RAK R.: Elimination of SEM-Image Periodic Distortions with Digital Signal Processing Methods. J. of Microscopy 006 vol. 4 s

15 Zak³ad Badañ Materia³ów i Struktur [P0] SZERLING A., KOSIEL K., WóJCIK-JEDLIÑSKA A., P USKA M., BUGAJSKI M.: Investigation of Oval Defects in (In)Ga(Al)As/GaAs Heterostructures by Spatially-Resolved Photoluminescence and Micro-Cathodoluminescence. Mater. Sci. in Semicond. Process. 006 vol. 9 s [P1] WZOREK M., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., MISIUK A., K TCKI J.: Hydrostatic Pressure Effect on Dislocation Evolution in Self-Implanted Si Investigated by Electron Microscopy Methods. Vacuum (przyjête do druku). [P] WZOREK M., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., MISIUK A., K TCKI J.: Defect Structure in Self-Implanted Silicon Annealed under Enhanced Hydrostatic Pressure-Electron Microscopy Study. phys. stat. sol. C (przyjête do druku). [P3] WZOREK M., K TCKI J., P USKA M., RATAJCZAK J., JAROSZEWICZ B., DOMAÑSKI K., GRABIEC P.: Buried Amorphous-Layer Impact on Dislocation Densities in Silicon. J. of Microscopy 006 vol. 4 s Konferencje 006 [K1] CZERWIÑSKI A., P USKA M., RATAJCZAK J., SZERLING A., K TCKI J.: Novel Quantitative Non-Linear EBIC Method for Characterization of Semiconductor Buried Layers, Paths and Nanostructures. 6th Japanese-Polish Joint Sem. on Materials Analysis (JPJSMA), Ateyama Kokusai, Toyama, Japonia, (ref. zapr.). [K] ASZCZ A., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., K TCKI J., BREIL N., DUBOIS E., LARRIEU G.: TEM Study of Iridium Silicide Contact Layers for Low Schottky Barrier MOSFETs. 006 E-MRS Fall Meet. Warszawa, [K3] ASZCZ A., K TCKI J., RATAJCZAK J., CZERWIÑSKI A., BREIL N., DUBOIS E., LARRIEU G.: TEM Study of PtSi Contact Layers for Low Schottky Barrier MOSFETs. The E-MRS 006 Spring Meet. (E-MRS - IUMRS - ICEM 06), Nicea, Francja, [K4] SZERLING A., KOSIEL K., P USKA M., CZERWIÑSKI A., BUGAJSKI M.: Device Processing of Infrared Emitters. Sem. Nauk. Nanostruktury i Nanotechnologie (SNNN), Bezmiechowa Górna k. Leska, [K5] WZOREK M., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., MISIUK A., K TCKI J.: Hydrostatic Pressure Effect on Dislocation Evolution in Self-Implanted Si Investigated by Electron Microscopy Methods. VI Int. Conf. ION Implantation and Other Applications of Ions and Electrons (ICII-06), Kazimierz Dolny, [K6] WZOREK M., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., MISIUK A., K TCKI J.: Defect Structure in Self-Implanted Silicon Annealed under Enhanced Hydrostatic Pressure-Electron Microscopy Study. Konf. Extended Defects in Semiconductors (EDS 006). Halle/Saale, Niemcy, Patenty i zg³oszenia patentowe 006 [PA1] CZERWIÑSKI A.: Sposób wyznaczania sk³adowych brzegowych pr¹du diody z bramk¹. Pat. RP z dn wg zg³. nr P [PA] CZERWIÑSKI A., P USKA M., RATAJCZAK J., K TCKI J.: Sposób pomiaru rezystancji warstw pó³przewodnikowych. Zg³. pat. nr P z dn [PA3] P USKA M., CZERWIÑSKI A., RATAJCZAK J., K TCKI J., OSKWAREK., RAK R.: Sposób wyznaczania indukcji pola magnetycznego obecnego w komorze skaningowego mikroskopu elektronowego. Zg³. pat. nr P3818 z dn